CC BY
15
АСТРОФИЗИЧЕСКИЙ БЮЛЛЕТЕНЬ, 2018, том 73, № 4, с. 426-438
УДК 524.78
ЭВОЛЮЦИЯ МЕЖГАЛАКТИЧЕСКОГО ГАЗА В ОКРЕСТНОСТИ КАРЛИКОВЫХ ГАЛАКТИК И ЕЕ ПРОЯВЛЕНИЯ В ЛИНИИ 21 СМ
АТОМАРНОГО ВОДОРОДА
© 2018 Е. О. Васильев1,2*, М. В. Рябова1**, Ю. А. Щекинов3,4***, Ш. К. Сетхи4****
1 Южный Федеральный университет, Ростов-на-Дону, 344090 Россия 2Специальная астрофизическая обсерватория РАН, Нижний Архыз, 369167 Россия 3Физический институт им. Лебедева РАН, Москва, 199911 Россия 4Рамановский исследовательский институт, Бангалор, 560 080 Индия
Поступила в редакцию 26 февраля 2018 года; принята в печать 24 мая 2018 года
Известно, что в процессе реионизации водорода во Вселенной определяющую роль играли галактики малых масс. В настоящей работе мы исследуем вклад в ионизацию и нагрев водорода мягкого рентгеновского излучения (E ~ 0.1—1 кэВ) от карликовых галактик на начальных этапах реионизации. В эпохи, предшествующие реионизации водорода, в процессе звездообразования (ЗО) в карликовых галактиках звездными источниками этого излучения могут являться только горячие звезды промежуточных масс (M ~ 5—8 Mq), перешедшие на асимптотическую ветвь гигантов (АВГ), и массивные рентгеновские двойные. В работе рассмотрена эволюция межгалактического газа в окрестности карликовой галактики с полной массой 6 х 108 Mq, образованной на красном смещении z ~ 15, и постоянной скоростью ЗО 0.01—0.1 Mq год-1 в течение вспышки ЗО длительностью до 100 млн лет. Показано, что излучение от звезд АВГ обеспечивает нагрев межгалактического газа выше 100 К и его ионизацию xe > 0.03 в окрестности примерно 4—10 кпк вокруг галактики при скорости ЗО 0.03—0.1 Mq год-1, и после окончания вспышки ЗО эта область остается квазистационарной в течение следующих 200—300 млн лет, то есть до z ~ 7.5. При образовании рентгеновских двойных звезд в карликовых галактиках на z ~ 15 область ионизованного и нагретого газа увеличивается по сравнению с областью, ионизированной только звездами АВГ в 2—3 раза для фактора fx =0.1 в зависимости «рентгеновская светимость—скорость звездообразования» (Lx ~ fx SFR) и в 5—6 раз для fx ~ 1. Для fx < 0.03 влияние от рентгеновских двойных меньше, чем от населения звезд АВГ. Ьуа-излучение, нагрев и ионизация межгалактического газа в окрестности карликовых галактик приводят к возбуждению линии 21 см HI. Найдено, что в период окончания вспышки ЗО на 11.5—12.5 яркостная температура в окрестности галактик составляет 15—25 мК и размеры области, в пределах которой яркостная температура остается близкой к максимуму, составляют около 12—30 кпк. Следовательно, эпоха окончания вспышки ЗО является наиболее благоприятной для наблюдений карликовых галактик в линии 21 см HI, поскольку размер зоны максимальной яркостной температуры оказывается наибольшим в течение эволюции карликовой галактики. При размерах, соответствующих почти 0 '.1 для z ~ 12, области с максимальной эмиссией могут быть обнаружены на строящейся интерферометрической решетке Square Kilometre Array.
Ключевые слова: галактики: карликовые — межгалактическая среда
1. ВВЕДЕНИЕ
Ионизационное и тепловое состояние фонового (межгалактического) газа в эпоху до реионизации водорода может меняться за счет влияния излучения от звездного населения и рентгеновских
E-mail: eugstar@mail.ru E-mail: mryabova@sfedu.ru E-mail: yus@asc.rssi.ru E-mail: sethi@rri.res.in
источников (например, [1, 2]), космических лучей [3—6] и различных нестабильных частиц темной материи (например, [7—9]). Считается, что первые два типа источников являлись определяющими на красных смещениях, начиная с г ~ 20, и обеспечили реионизацию водорода (например, см. обзор [10]). При этом в значительной степени эти два источника имеют общее происхождение — связаны со звездным нуклеосинтезом, ведь под рентгеновскими источниками понимаются в первую очередь
одиночные черные дыры звездных масс и массивные рентгеновские двойные.
В звездном населении современных галактик можно найти и другие источники мягкого рентгеновского излучения: белые карлики, звезды АВГ и т.д. Если для образования первых необходимы миллиарды лет, то звезды с массами 5—8 М©, переходящие на АВГ, вполне могут формироваться и в первых протогалактиках. При этом стоит отметить, что время жизни звезд такой массы на главной последовательности (ГП) оказывается меньше и сравнимо с локальным возрастом Вселенной на красных смещениях около 10. Поэтому их излучение в области 100—300 эВ может покидать первые карликовые галактики и нагревать окружающий фоновый газ. При этом формирование АВГ-звезды не требует каких-либо дополнительных предположений, как, например, в случае массивных рентгеновских двойных, где важно знать долю образующихся двойных систем. В карликовых галактиках, где число звезд вообще невелико, эта величина может меняться от галактики к галактике. По этой причине к этим объектам вряд ли напрямую применимо известное соотношение между рентгеновской светимостью и скоростью звездообразования [11] из-за ожидаемого большого разброса величин. В этой связи следует отметить, что звездообразование в карликовых галактиках хотя и носит вспы-шечный характер, как и в более массивных, но это единичные моменты, длящиеся нескольких десятков миллионов лет и кардинально влияющие на эволюцию галактики в целом (например, [12, 13]). Так, энергии одной мощной вспышки ЗО может быть достаточно, чтобы выбросить большую часть газа из галактики, а для маломассивных минигало к подобным последствиям может привести вспышка одной сверхновой (СН) (например, [13, 14]) и, таким образом, подавить или вовсе прекратить звездообразование в течение следующих нескольких сотен миллионов или миллиардов лет. Еще одним фактом в пользу анализа возможного вклада АВГ-звезд в нагрев фонового газа является их время жизни. Благодаря тому, что время нахождения звезд промежуточных масс на ГП составляет не менее нескольких десятков млн лет, их влияние может быть более длительным, чем действие рентгеновских двойных. С другой стороны, хотя и кратковременное, но мощное, влияние последних может иметь более продолжительные последствия для фонового газа из-за его низкой плотности.
В работе исследуется влияние источников мягкого рентгеновского излучения в карликовых галактиках — звезд АВГ и массивных рентгеновских двойных — на ионизационную и тепловую эволюцию межгалактического газа в эпоху до реиониза-ции водорода и наблюдательные проявления этого
влияния в линии 21 см атомарного водорода. В расчетах предполагается модель ЛCDM с параметрами (Пт, Qb, Пл, h) = (0.29,0.047,0.71,0.72). В разделе 2 описана спектральная эволюция карликовых галактик со звездообразованием, в разделе 3 представлены краткое описание модели и результаты расчетов ионизационной и тепловой эволюции межгалактического газа в окрестностях галактик, в разделе 4 изучены наблюдательные проявления изменений тепловой эволюции межгалактического газа в линии 21 см атомарного водорода, в Заключении приведены основные выводы.
2. СПЕКТРАЛЬНАЯ ЭВОЛЮЦИЯ КАРЛИКОВЫХ ГАЛАКТИК
В рамках иерархического скучивания прото-галактики с полной (включая темную материю и газ) массой, близкой к современным карликовым сфероидальным галактикам M ~ 108—109 Mq, появляются на красных смещениях z ~ 12—15 в возмущениях плотности, соответствующих примерно (3 — 4)а флуктуациям. Отметим, что первые звезды начинают рождаться несколько раньше, z ~ 20, в гало темной материи с массой M ~ 105—107 MQ [15—18], при этом их эволюция может приводить к эффективному выметанию газа из родительского гало (например, [13]). Таким образом, в дальнейших слияниях эти гало могут добавлять незначительную массу газа при образовании карликовых протогалактик. Однако этот газ, очевидно, может быть обогащен тяжелыми элементами или металлами, что будет способствовать рождению звезд малых масс в карликовых протогалактиках. Заметим, что эволюция массивных звезд с нулевой металличностью не приводит к значительной потере массы гало с массой больше M ~ 107 Mq, то есть вспышки первых СН будут обогащать родительские галактики металлами [19, 20].
В большинстве современных карликовых галактик с массой M ~ 108 — 109 Mq обнаружены несколько звездных населений, хорошо разделяемых по возрастам. При этом наиболее старые звезды имеют возрасты больше, чем время, прошедшее с эпохи реионизации водорода (например, [21]). Основываясь на этих наблюдениях, можно восстановить историю звездообразования в карликовых галактиках, которая включает две или три значительных вспышки ЗО. В течение первой из них, наиболее мощной, скорость ЗО остается почти постоянной в пределах от нескольких десятков до сотен миллионов лет, а ее величина может лежать в широком интервале SFR ~ 10-3 — 0.1 Mq год-1. Влияние этой вспышки на межзвездный газ оказывается достаточным, чтобы надолго подавить
процессы ЗО — следующая вспышка ЗО обычно происходит через несколько миллиардов лет.
Используя пакет PEGASE [22] для расчета химической эволюции, получим, что при постоянной скорости ЗО, равной верхнему пределу 0.1 Mq год-1, в течение 100 млн лет средняя металличность звезд к концу вспышки не превысит [Z/H] 1, что вполне согласуется с моделями эволюции и наблюдениями современных карликовых галактик (например, [23]). При более высокой скорости ЗО частые вспышки сверхновых могут приводить к эффективной потере газа галактикой уже в течение первых нескольких десятков миллионов лет и, как следствие, применяемая нами модель химической эволюции требует учета этой потери газа.
Наши расчеты показали, что при скорости ЗО ниже SFR ~ 0.01 Mq год-1 поток излучения оказывается слабым для какого-либо заметного нагрева газа на расстояниях больше 2—3 вириальных радиусов для галактик с массой M ~ 108—109 Mq. По этой причине ограничимся интервалом скорости ЗО 0.01—0.1 Mq год-1 и в качестве стандартного значения возьмем верхний предел. Для определенности далее будем рассматривать химическую и спектральную эволюцию карликовой галактики с полной массой M = 6 х 108 Mq, начальной массой газа M0 = (Qb/Qm)M = 108 Mq, сформировавшейся на красном смещении z = 15, и имеющей постоянную скорость ЗО в течение 100 млн лет. На рис. 1 представлена спектральная светимость звездного населения с возрастом 100, 200 и 300 млн лет в такой галактике со скоростью ЗО SFR = 0.1 Mq год-1. На момент окончания вспышки ЗО, t = 100 млн лет, в спектре доминируют фотоны с энергией 13.6—100 эВ, излучаемые массивными звездами, которые примерно через 10—20 млн лет взорвутся как сверхновые. После этого без дальнейшего звездообразования светимость в этой области спектра за следующие 10—20 млн лет упадет на несколько порядков и затем будет медленно уменьшаться в течение нескольких сотен млн лет.
Примерно через 30 млн лет после начала вспышки ЗО звезды с массой около 8 Mq начнут перемещаться с ГП в сторону АВГ. Звезды на этой стадии становятся достаточно горячими для излучения фотонов с энергиями 100—300 эВ. Поскольку библиотеки спектров, используемые в программе PEGASE, ограничены длиной волны 9lA (т.е. энергией 136 эВ), то в наших расчетах мы заменили библиотеку спектров для горячих звезд [24] на соответствующую из работы [25], которая ограничена значительно более высокой энергией, примерно 2 кэВ. На рис. 1 хорошо видно, что спектр в области 100—300 эВ меняется меньше
чем на порядок величины за период несколько сотен миллионов лет. Продление спектра главным образом приводит к существенному росту ионизации и нагрева вторичными электронами от мягких рентгеновских квантов в модели без рентгеновских двойных.
В процессе ЗО могут возникать двойные звезды, которые затем станут массивными рентгеновским двойными. Для современных галактик со ЗО эмпирически установлена связь между скоростью ЗО и светимостью в рентгеновском диапазоне, которую обеспечивает излучение рентгеновских двойных [11]:
где fx — фактор коррекции, который для галактик в локальной Вселенной равен 0.3—1 [11, 26], но в галактиках на больших красных смещениях в общем случае может иметь другие значения. Например, по наблюдениям на спутнике CHANDRA для галактик на z ~ 6 может быть fx > 2 — 5 [27]. Надо отметить, что в этом случае, очевидно, наблюдались яркие массивные галактики со скоростью ЗО заметно выше, чем в близких галактиках. В нашей модели рассматриваются карликовые галактики с низкой скоростью ЗО и небольшой звездной массой, по этой причине фактор fx вряд ли будет больше значений, характерных для локальных галактик, а возможно, даже и ниже их. На рис. 1 приведены спектры для нескольких значений фактора fx в момент времени 100 млн лет. Сразу после этого момента времени ЗО в нашей модели прекращается, и вклад от рентгеновских двойных становится нулевым, поэтому для спектров в более поздние моменты фактор fx = 0. Конечно, такие звезды не исчезают мгновенно, но задержка может составлять примерно до 30 млн лет — время жизни массивной звезды-донора в двойной системе. Это время незначительно влияет на наши результаты. На рис. 1 видно, что даже при малом значении fx излучение от рентгеновских двойных доминирует в диапазоне энергий выше 100—150 эВ. Именно эти кванты, произведенные массивными рентгеновскими двойными, легко покидают карликовые галактики и нагревают окружающий газ (например, [28]).
Звездное население карликовых галактик на этапе ЗО излучает огромное число Lya-квантов. Спектральная светимость L(Lya) для скорости ЗО равной 0.1 Mq год-1 к концу вспышки ЗО оказывается выше 1027 эрг с-1 Гц-1 (рис. 1). При большой оптической толщине в центре линии Lya, которая в пределах галактики довольно велика и превосходит 105, число поглощений должно равняться числу излучений. По этой причине поток Lya на расстоянии r от галактики
ЕЕ, eV
Рис. 1. Спектральная светимость звездного населения с возрастом 100, 200 и 300 млн лет (толстые сплошные линии сверху вниз) в галактике с начальной газовой массой M0 = 108Mq и постоянной скоростью ЗО SFR = 0.1 Mq год-1 в течение первых 100 млн лет. Штриховая, пунктирная и штрихпунктирная линии показывают спектры на момент окончания вспышки ЗО с учетом излучения массивных рентгеновских двойных звезд для значений фактора коррекции fx = 0.03, 0.3 и 1 соответственно.
можно оценить как Г(Ьуа) = Ь(Ьуа)/4пт2. Например, поток Ьуа-квантов на расстоянии 1 кпк от центра галактики с начальной газовой массой М0 = 108М® и постоянной скоростью ЗО, равной 0.1 М®-.) год-1, к моменту окончания вспышки ЗО, то есть к 100 млн лет, составляет около 10-16 эрг с-1 см-2 Гц-1 стр-1, но уже через 40 млн лет падает больше чем на порядок, а через 100 млн лет после завершения ЗО — почти в 300 раз (мы не приводим часть спектра с потоком Ьуа на рис. 2 из-за очень широкого интервала величины).
Первые массивные звезды излучают достаточное число ионизующих квантов, которые могут сильно ионизовать газ внутри карликовой галактики (например, [29—31]) и способствовать выходу части квантов из родительской галактики. Далее выход квантов упрощается благодаря вспышкам СН, которые формируют каверны горячего газа, сравнимые по размерам с вириальным радиусом галактики (например, [12—14]). Таким образом, несколько массивных звезд и вспышек СН в течение 10—20 млн лет могут заметно ионизовать центральную, наиболее плотную, область карликовой галактики и облегчить выход квантов от следующего звездного населения. При этом внутри галактики остается заметная часть нейтрального газа как на периферии, так и в пересекающихся между собой оболочках зон ионизации и сверхновых. Если скорость ЗО остается невысокой для того чтобы образовалось достаточное число СН для выноса
основной части газа из галактики, то можно ожидать, что средняя лучевая концентрация атомарного водорода в межзвездной среде будет оставаться квазистационарной. Поэтому в расчетах будем для простоты предполагать, что лучевая концентрация атомарного водорода Жш внутри галактики в течение эволюции постоянна. Рассмотрим эволюцию спектрального потока, выходящего из галактики для двух значений Жнь 1019 см-2 и 1020 см-2. Отметим, что для рассматриваемых в работе полной массы (М ~ 108—109М®) и момента образования (г ~ 10 — 15) карликовой галактики второе значение Жш всего в 1 —3 раза меньше предельного значения для полностью нейтральной межзвездной среды: Ж*(Н1) ~ (и)т, где (и) ~ 200иь(г,) — ви-риальная плотность газа внутри протогалактики, иь(г,) — плотность фонового газа на красном смещении г,, при котором произошла вириализация, т, — вириальный радиус галактики.
На рис. 2а представлен спектральный поток ионизующего излучения от звездного населения на расстоянии 1 кпк от центра галактики, то есть за пределами вириального радиуса галактики с полной массой М = 6 х 108М®. Скорость ЗО полагалась постоянной и равной 0.1 М® год-1 в течение первых 100 млн лет, начиная с г = 15. Лучевая концентрация атомарного водорода внутри галактики в течение эволюции оставалась на уровне Жн1. На рис. 2 представлены спектральные потоки ионизующего излучения для двух значений Жш: 1019 см-2 (тонкие сплошные линии) и 1020 см-2
щего излучения на расстоянии r от карликовои галактики будет равен
50
100
150 200
Е , eV
250
300
-20
(b)
-21 -
L -22
(Л
N I -23 -
Е о -24 -
(Л
та -25
U"
-26 -
о
-27 -
-28
fx = 0.0, z = 12.0
fx = 0.03, Z = 12.0
fx = 0.3, Z = 12.0
fx = 1.0, Z = 12.0
50
100
150 200
E , eV
250
300
4nr2
exp(-rh) exp(-rioM),
(2)
Рис. 2. (a) — спектральный поток ионизующего излучения от звездного населения на расстоянии 1 кпк от центра галактики с начальной газовой массой M0 = 108Mq и постоянной скоростью звездообразования SFR = 0.1 Mq год-1 в течение первых 100 млн лет, начавшегося на красном смещении г = 15, для двух значений лучевой концентрации атомарного водорода внутри галактики: NHI = 1019 см-2 — тонкие сплошные линии, NHI = 1020 см-2 — толстые сплошные линии. Сплошная, штриховая и пунктирная линии показывают спектральные потоки от звездного населения с возрастом примерно 100, 200 и 300 млн лет, что соответствует красным смещениям г = 12,10 и 8.7. (b) — спектральный поток ионизующего излучения от звездного населения на расстоянии 1 кпк от центра галактики с параметрами, указанными выше, и возрастом 100 млн лет с учетом вклада от массивных рентгеновских двойных: fx =0 (сплошная), fx = 0.03 (штриховая), fx = 0.3 (пунктирная) и fx =1 (штрихпунктирная линия).
(толстые сплошные линии). Хорошо видно, что при большем значении Жщ фотоны с энергией ниже 100 эВ эффективно поглощаются внутри родительской галактики, а выходят кванты, произведенные горячими звездами АВГ и/или рентгеновскими двойными. Причем последний источник является доминирующим при ¡х ^ 0.03 (рис. 2Ь).
Таким образом, спектральный поток ионизую-
где первый экспоненциальный множитель связан с поглощением внутри галактики: ть ~ Жщ, где — лучевая концентрация Н I внутри галактики, в расчетах эта величина предполагается постоянной, второй экспоненциальный множитель определяется поглощением в окружающем газе и зависит от его ионизационной истории.
3. ИОНИЗАЦИОННАЯ И ТЕПЛОВАЯ ЭВОЛЮЦИЯ межгалактического ГАЗА В окрестностях карликовых ГАЛАКТИК
Рассмотрим ионизационную и тепловую эволюцию газа в концентрических сферических оболочках с находящейся в центре карликовой галактикой. Радиусы оболочек лежат в интервале от 103 до 5 х 105 пк, причем радиусы соседних оболочек отличаются на множитель аг = 1.11 так, что Тг+\ = агтг. В итоге общее число оболочек для заданного интервала расстояний составит около 60 штук (выбор числа оболочек обусловлен гладкостью получаемых зависимостей физических величин и скоростью расчетов). Отметим, что радиус внутренней оболочки примерно на 20% больше вириального радиуса галактики с полной массой М = 6 х 108 М&, образовавшейся на г = 15 (например, [32]). Между галактикой и межгалактическим газом существует переходная область со сложным распределением плотности, температуры и скорости газа. Однако при достижении вириального радиуса плотность и температура вещества близки к фоновым значениям. В расчетах внутренний радиус выбран близким к вириальному. Благодаря небольшой разнице между вириальным радиусом и внутренним размером оболочки, невысокой плотности газа в окрестности вириального радиуса, вклад в общее поглощение от этой области будет минимален. Таким образом, мы можем начинать расчеты для фонового газа вне карликовой галактики. Для простоты предположим, что фоновый газ распределен однородно и его плотность меняется как (1 + г)3, а температура как (1 + г)2.
Для каждой сферической области решалась система уравнений ионизационной кинетики и тепловой эволюции для водородо-гелиевой плазмы. Эти уравнения включают все основные процессы, происходящие в веществе с первичным химическим составом, в частности, столкновительную ионизацию и рекомбинацию для Н1, НII, Не1, Не II, Не III и е-, фотоионизацию ультрафиолетовым и
рентгеновским излучением от звездного населения, поглощаемым как внутри протогалактики, так и фоновым межгалактическим газом. Уравнение для температуры включает процессы охлаждения, обусловленные столкновительной ионизацией H I, HeI, He II, рекомбинацией H II, HeII (как радиоактивной, так и диэлектронной), He III, столкно-вительным возбуждением HI, HeI (12S и 23S), He II, свободно-свободными переходами, и нагрева за счет комптоновского процесса и фотоионизации. Скорости химических реакций и темпы охлаждения/нагрева взяты из [33, 34]. Поскольку рассматривается ионизация рентгеновским излучением, то необходимо учесть влияние вторичных электронов [35, 36]. В уравнение для температуры нужно добавить и слагаемое, отвечающее за адиабатическое охлаждение из-за хаббловского расширения Вселенной, поскольку мы рассматриваем эволюцию фонового газа на временах, превышающих локальный возраст Вселенной. Начальные значения температуры и степени ионизации водорода для заданного красного смещения вычислялись с помощью программы RECFAST [37]. Гелий первоначально предполагался полностью нейтральным.
На рис. 3 представлены радиальные распределения температуры и относительной концентрации ионов HII (верхняя и средняя панели) вокруг галактики с начальной газовой массой M0 = 108Mq и постоянной скоростью звездообразования SFR = 0.03 MQ год-1 (тонкие черные линии) и 0.1 Mq год-1 (толстые серые линии) в течение первых 100 млн лет, начавшегося на красном смещении z = 15. Лучевая концентрация атомарного водорода внутри галактики в расчетах предполагалась равной NHI = 1020 см-2. В первую очередь отметим, что профиль температуры и степени ионизации водорода после z < 12 слабо зависит от времени в течение почти 200 млн лет, иначе говоря, область частичной ионизации вокруг галактик с SFR ~ 0.03—0.1 Mq год-1 является квазистационарной. Это свидетельствует об установившемся квазиравновесии между ионизацией и рекомбинацией, нагревом и охлаждением. Для значения скорости ЗО 0.1 Mq год-1 можно отметить две особенности. Во-первых, во внутренней области на расстояниях r ~ 1—20 кпк большая часть водорода остается нейтральной: xHII ~ xHI ~0.5, несмотря на высокую температуру в этой области T ~ 104 К, что является следствием предшествовавшей нестационарной ионизации. Во-вторых, по мере эволюции (уменьшения z) можно заметить незначительное уменьшение степени ионизации на малых расстояниях, которое связано с падением температуры, и слабое увеличение на больших, обусловленное ионизацией вторичными электронами.
При уменьшении поглощения ионизующих квантов внутри галактики до Жны = 1019 см-2 в пределах расстояний т < 3 кпк степень ионизации межгалактического газа возрастает почти до 99% к г ~ 12, но после прекращения вспышки ЗО водород рекомбинирует до хн\ ~ 0.3 к 11 и остается на этом уровне следующие 200—300 млн лет, то есть до г ~ 7.5. Размер области, в которой степень ионизации превышает остаточное значение хе ^2 х 10-4, слабо зависит от величины лучевой концентрации внутри галактики, поскольку частичная ионизация газа на больших расстояниях происходит за счет рентгеновского излучения.
Рождение массивных рентгеновских двойных в процессе ЗО существенно изменяет размеры ионизованных областей газа в окрестностях карликовых галактик, динамика этого процесса рассмотрена в [28, 38], поэтому здесь отметим только несколько важных особенностей. Степень ионизации межгалактического газа вблизи галактики повышается по сравнению со случаем излучения мягких рентгеновских квантов только звездами АВГ, но даже при /х~ 1 величина хны не превышает 0.8 для лучевой концентрации атомарного водорода Жны = 1020 см-2 внутри галактики. Зона вокруг галактики со степенью ионизации, превышающей остаточное значение, также увеличивается по сравнению со случаем /х = 0, при котором эта область имеет размеры т ~ 100 кпк (см. рис. 3): для /х ~ 0.03 размер возрастает примерно в 1.5—2 раза, для /х ~ 1 — приблизительно в 5—6 раз. Отметим, что ее размер почти не меняется после г ~ 12 в течение нескольких сотен млн лет, при этом максимальная степень ионизации во внутренней (более близкой к галактике) области оказывается того же порядка, что и относительная концентрация атомарного водорода: хнц ~ хны ~ 0.5, как и в случае ионизации только звездами АВГ (рис. 3).
4. ЭМИССИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
Неполная ионизация водорода (хны > 0.3) и заметный нагрев межгалактического газа (Т > 100 К) в окрестностях карликовых галактик в течение вспышки ЗО и после нее определенно приведут к возбуждению линии 21 см атомарного водорода и, поскольку спиновая температура [39, 40]
T hi =
Т s
Tcmb + vat + уст
(3)
1+ У а + Ус
оказывается выше температуры реликтового излучения (РИ), в оптически тонком случае газ будет излучать в линии 21 см Н I с яркостной температурой [41, 42]
AT|1 = 25 mK (1 + S)
nHi Ts — tcmb /
n
T,hi
0.03
4 3.5 3 2.5
g
i-" 2
га
о
1.5 1
0.5 0
--. 1 Z = 12 0
Z = 11 0
z = 10 0
Z = 8 7
v\
Ж
V-X.
(а)
0.3
0.5
1 + Z 10
0.5
3.5
4 4.5
log г, [рс]
5.5
3.5 4 4.5 5
log г, [рс]
20 10 0
* -10 'З -20
-30 -40 -50
4 4.5
log г, [рс]
Рис. 3. Радиальные распределения температуры (a), относительных концентраций HII (b) и яркостной температуры в линии 21 см атомарного водорода (c) вокруг галактики с начальной газовой массой M0 = 108 Mq и постоянной скоростью звездообразования SFR = 0.03 Mq год-1 (тонкие черные линии) и 0.1 Mq год-1 (толстые серые линии) в течение первых 100 млн лет, начавшегося на красном смещении г = 15. Сплошная, штриховая, пунктирная и штрих-пунктирная линии показывают распределения на красных смещениях г = 12, 11, 10 и 8.7, что соответствует возрасту звездного населения в галактике примерно 100, 140,200 и 300 млн лет. Лучевая концентрация атомарного водорода внутри галактики полагалась равной Nhi = 1020 см-2.
H(z)/(l+z) dv\\/dr\\
¿4)
где S — превышение плотности над фоновым значением. Поскольку рассматривается эволюция однородного фонового газа, то S = 0; по той же причине мы предполагаем однородное хаббловское расширение, тогда градиент собственных движений газа вдоль луча зрения dv\\/dr\\ равен H(z)/(1 + z). Изменение спиновой температуры может происходить за счет накачки Lya-квантов [39, 40] и столкновений с атомами водорода [43] и электронами [44]. Темп накачки определяется фоновой интенсивностью Lya-излучения от звездного населения родительской галактики и локально инжектируемыми квантами от рекомбинаций [41, 45]. Значения светимости в линии Lya звездного населения галактики мы берем из расчетов спектральной эволюции с помощью пакета PEGASE (рис. 1). При частичной ионизации и нагреве газа мягкими рентгеновскими квантами до 40% их первоначальной энергии может переходить в Lya-фотоны [36, 46], то есть эти фотоны дополнительно инжектируются в центр линии.
На рис. 3c представлены радиальные распределения яркостной температуры в линии 21 см атомарного водорода вокруг галактики с начальной газовой массой M0 = 108 Mq и постоянной скоростью ЗО в течение первых 100 млн лет, начавшегося на красном смещении z = 15. Лучевая концентрация атомарного водорода внутри галактики полагалась равной Nhi = 1020 см-2. Вблизи галактики яркостная температура оказывается положительной и к концу вспышки ЗО на z = 12 достигает максимальных значений ДТЬ ~ 25 мК и к z ~ 9 падает почти до 1.5—2 мК. Это понижение связано с падением потока Lya-квантов от звездного населения после прекращения ЗО. В процессе ЗО и последующую эпоху, то есть при z > 11, основной вклад в возбуждение линии дают Lya-кванты, поток которых уменьшается как в процессе эволюции, так и по мере удаления от галактики. На малых красных смещениях и больших расстояниях главным источником возбуждения линии становятся столкновения.
Для скорости ЗО, равной 0.1 Mq год-1 (толстые серые линии), яркостная температура достигает максимума на расстоянии r ~ 3 кпк и положительна в пределах сферы r < 20 кпк. Понижение скорости ЗО до 0.03 Mq год-1 (тонкие черные линии) ведет к уменьшению размера области с максимальной эмиссией до значений всего в два раза больше вириального радиуса. Можно заметить, что максимальное значение яркостной температуры со временем не только падает, но и смещается на
х
3
5
меньшие расстояния от галактики, к z ~ 9 достигая минимального радиуса в наших расчетах.
По мере удаления от галактики температура газа уменьшается и становится ниже температуры РИ, в этих условиях яркостная температура становится отрицательной — газ поглощает в линии 21 см HI. При значительном потоке Lya-квантов абсорбционные свойства частично ионизованного и слабо нагретого газа существенным образом меняются. На рис. 3c видно, что на красном смещении z = 12 яркостная температура на расстояниях более 20 кпк вокруг галактики со скоростью ЗО, равной 0.1 Mq год-1, отрицательна и достигает минимальных значений почти —40 мК на расстоянии r ~ 30 кпк, что является проявлением влияния Lya-квантов. Для меньшей скорости ЗО, равной 0.03 Mq год-1, размер области поглощения примерно в два раза меньше. В процессе эволюции температура РИ постепенно падает и разница TSHI — Тсмв в (4) уменьшается, кроме того, после прекращения ЗО в родительской галактике становится меньше и поток Lya-квантов. По этим двум причинам поглощение значительно падает на меньших красных смещениях.
Отметим, что при скорости ЗО 0.01 Mq год-1 температура и степень ионизации газа остаются на уровне остаточного значения после эпохи рекомбинации, xe ^2 х 10-4, в течение почти 100 млн лет после начала вспышки ЗО, то есть в интервале красных смещений от 15 до 12. Затем вблизи оболочки с минимальным значением рассматриваемого в модели радиуса r ~ 103 пк температура повышается до 103 К, а степень ионизации — до 0.1. В этом смысле значение скорости ЗО, равное 0.03 Mq год-1, оказывается критическим для условий появления заметной эмиссии в линии 21 см H I.
Уменьшение поглощения ионизующего излучения внутри галактики ведет к расширению зоны ионизации и нагрева вокруг нее, следовательно, и к увеличению размера эмиссионной области в линии 21 см H I. Например, на рис. 4 приведены профили яркостной температуры в линии 21 см для лучевой концентрации H I внутри галактики: Nhi = 1019 см-2 (тонкие черные линии). В пределах радиуса r ~ 3—4 кпк газ полностью ионизован, следовательно, сигнал в линии 21 см равен нулю. Далее располагается область частичной ионизации и нагрева, в которой газ нагрет выше температуры РИ и может быть обнаружен в эмиссии. Видно, что расстояние от галактики, при котором яркост-ная температура максимальна, выросло в три раза по сравнению со значением для Nhi = 1020 см-2 (толстые серые линии). Уровень сигнала понизился почти в два раза, приблизительно до 14 мК, что обусловлено уменьшением потока Lya-квантов с
расстоянием. Тем же объясняется и падение эффективности поглощения в линии 21 см на периферии области влияния, где температура газа оказывается ниже температуры РИ: минимальная яркостная температура составляет примерно —15 мК.
Похожая картина получается при увеличении потока квантов с энергией выше 100 эВ, излучаемых массивными рентгеновскими двойными (рис. 2). На рис. 5 представлена эволюция яр-костной температуры в линии 21 см Н I для газа, находящегося в поле излучения как от звездного населения только со звездами АВГ, так и от рентгеновских двойных в течение вспышки ЗО и непродолжительное время после нее, для принимаемого здесь за стандартное значения лучевой концентрации Н1 внутри галактики Жны = 1020 см-2. Для значения фактора /х < 0.03 яркостная температура достигает максимума почти на том же расстоянии от галактики, что и в случае ионизации только звездами АВГ. Увеличение /х приводит к росту потока рентгеновских квантов (см. рис. 2) и существенному расширению зоны нагретого газа (см. обсуждение в предыдущем разделе), что проявляется в смещении положения максимума яркостной температуры дальше от галактики: для /х 1 максимум расположен на расстоянии т ~ 18 кпк, что в три раза дальше, чем в случае ионизации только звездами АВГ. Благодаря более эффективному нагреву газа излучением от рентгеновских двойных уменьшается поглощение в линии на периферии области влияния к моменту окончания вспышки ЗО: минимальная яркостная температура на г = 12 увеличивается от примерно —40 мК для /х = 0 до почти —3 мКдля /х = 1.
Рассмотрим подробнее эволюцию радиусов областей вокруг галактики со звездообразованием, внутри которых межгалактический газ нагревается выше некоторого предела. На рис. 6 представлены радиусы сферических областей, внутри которых температура газа выше 103 К (штриховая линия), 102 К (пунктирная линия), температуры реликтового излучения Тсмв (г) (штрихпунктирная линия), и расстояние от центра галактики, при котором яркостная температура в линии 21 см Н1 достигает максимума (сплошная линия). Пока в родительской галактике идет ЗО, радиусы областей с Т > 103 К и максимальным значением яркостной температуры практически совпадают. После окончания вспышки ЗО проявляется зависимость от эффективности поглощения излучения в родительской галактике. При лучевой концентрации атомарного водорода Жны = 1020 см-2 потока ионизующего излучения оказывается недостаточно для поддержания зоны ионизации вокруг галактики, и
Е
<1
20 10 0
4 4.5
log г, [рс]
Рис. 4. Радиальные профили яркостной температуры в линии 21 см атомарного водорода вокруг галактики с начальной газовой массой M0 = 108M0 и постоянной скоростью ЗО SFR = 0.1 M® год-1 в течение первых 100 млн лет, начавшегося на красном смещении г = 15, для двух значений лучевой концентрации атомарного водорода внутри галактики: NHI = 1020 см-2 (толстые серые линии) и NHI = 1019 см-2 (тонкие черные линии). Сплошная, штриховая, пунктирная и штрихпунктирная линии показывают распределения на красных смещениях г = 12, 11, 10 и 8.7, что соответствует возрасту звездного населения в галактике примерно 100, 140, 200 и 300 млн лет.
20 10
0
-30
-40
-50
1 _______ 1 1
- / \
/ ___' ■ *
......... г::;::;::::::..... \ V —
- fx = 0.0 Z = 12. Z = 11. Z = 10. 0 0 0 \
Z= 8. 7 - \ /
fx=°.°з , Z = 12 Z = 11 0---- 0 /
Z = 10 0 \ /
Z= 8 7
- fx = °-3 , Z=12 Z=11 Z = 10 Z= 8 0 7
fx = 1 ,Z =12 Z = 11 Z = 10 Z= 8 0 7
3 3.5 4 4.5 5 5.5
log г, [рс]
Рис. 5. Радиальные профили яркостной температуры в линии 21 см атомарного водорода вокруг галактики с начальной газовой массой M0 = 108M® и постоянной скоростью ЗО SFR = 0.1 M® год-1 в течение первых 100 млн лет, начавшегося на красном смещении г = 15, с учетом вклада от массивных рентгеновских двойных: fx = 0, 0.03, 0.3 и 1 (от светло-серой до черной линий). Сплошная, штриховая, пунктирная и штрихпунктирная линии представляют распределения на красных смещениях г = 12, 11, 10 и 8.7, что соответствует возрасту звездного населения в галактике примерно 100, 140, 200 и 300 млн лет. Лучевая концентрация атомарного водорода внутри галактики полагалась равной Nhi = 1020 см-2.
газ на расстоянии нескольких кпк начинает ре-комбинировать (см. рис. 3a и 3Ь). Это проявляется в смещении максимума яркостной температуры на меньшие расстояния, что можно заметить на
рис. 3c и легко видеть на рис. 6a. При уменьшении
лучевой концентрации до Жщ = 1019 см-2 поток ионизующего излучения оказывается достаточным
для поддержания протяженной зоны ионизации
4.5
3.5
15
4.5
3.5
(Ь)
(С) 35
,.У ■■ •------ 30
./-- .....
25
!/ ------- '----------ч Е 20
' ■" \ X
Е 15
а / \ 1-°
ц \ 10
¡г \ Т> 103 к---- 5
\ Т> 102 к........
\ Т > Гсмв (!)-----
^ тах(Г„)- 0
14 13
12 11
т
10
Т> 103 к -Т> 102 к ■
Г>ГСМВ(2Г)-тах(Гь) -
15 14 13 12 11 10 9
I
8
13.5 13
- 12.5
3.5 4 4.5
1од г[тах(Гь)], рс
12
11.5
10.5
5
4
3
5
4
3
3
5
9
8
Рис. 6. Радиус сферических областей вокруг галактики (см. рис. 4—5), внутри которых температура газа выше 103 К (штриховая линия), 102 К (пунктирная линия), температуры реликтового излучения Тсмв (г) (штрихпунктирная линия), и расстояние от центра галактики, при котором яркостная температура в линии 21 см Ш достигает максимума (сплошная линия). Панель соответствует эволюции галактики с лучевой концентрацией атомарного водорода внутри галактики Жш = 1020 см-2, (Ь) — эволюции галактики с лучевой концентрацией Жш = 1019 см-2 и без рентгеновских двойных, (^ — эволюции галактики с лучевой концентрацией Жш = 1020 см-2 и вкладом от рентгеновских двойных /х = 0.3. На панели представлена эволюционная (от красного смещения) зависимость максимального значения яркостной температуры в линии 21 см H I от расстояния до центра галактики, при котором это максимальное значение достигается: для моделей с /х =0 (сплошная линия), /х = 0.3 (штриховая линия), /х =1 (штрихпунктирная линия) при Жш = 1020 см-2 и модели /х =0 при Жш = 1019 см-2 (пунктирная линия). Красное смещение меняется вдоль линий и соответствует градациям серого, согласно шкале справа.
вокруг галактики. В этих условиях значение максимума яркостной температуры почти не смещается в сторону меньших радиусов, хотя и падает в процессе эволюции, что заметно на рис. 4 и ясно видно на рис. 6Ь.
Рост влияния рентгеновских двойных ведет к увеличению расстояний, при которых достигается максимум яркостной температуры, однако после прекращения вспышки ЗО уменьшение размера области происходит за одно и то же характерное время, примерно 40—50 млн лет. Это хорошо заметно при сравнении рис. 6a и 6^ на которых показаны размеры областей для ¡х = 0 и 0.3 соответственно.
Отметим, что в пределах области с Т > 100 К
можно ожидать ненулевую яркостную температуру. Видно, что радиусы областей c температурой выше заданного предела эволюционируют подобно: в течение вспышки ЗО их размеры увеличиваются, постепенно достигая максимальных значений, а после прекращения ЗО их рост прекращается и в некоторых случаях уменьшается, что связано с рекомбинацией. Хотя это уменьшение незначительно и размер зоны «влияния» после завершения ЗО можно считать постоянным.
Таким образом, расстояние от галактики, на котором достигается максимум яркостной температуры, растет в процессе ЗО и затем падает или остается почти постоянным в зависимости от поглощения ионизующего излучения в родительской га-
лактике. Легко найти интервал красных смещений, в пределах которого размер зоны максимальной яркостной температуры оказывается наибольшим в течение эволюции. Для наглядности на рис. 6d представлены эволюционные (от красного смещения) зависимости максимального значения яркостной температуры в линии 21 см H I от расстояния до центра галактики, при котором это максимальное значение достигается, для моделей с fx =0, 0.3 и 1 при Nhi = 1020 см-2 и модели fx = 0 при Nhi = 1019 см-2. Каждый эволюционный трек начинается слева сверху, красное смещение меняется вдоль линий по часовой стрелке и соответствует градациям серого, согласно шкале справа. На этой диаграмме легко сопоставить между собой значения максимальной яркостной температуры с расстоянием от центра галактики, на котором достигается этот максимум, и красным смещением. Видно, что в интервале z ~ 12.5—11.5 радиус области с максимумом эмиссии в линии 21 см H I оказывается наибольшим и меняется от примерно 6 кпк для fx = 0 до почти 12 кпк для fx = 1 при Nhi = 1020 см-2. Яркостная температура в модели с fx = 0 в этом интервале красных смещений равна АТь~20—25 мК, а в модели с fx = 1 падает почти до 12—17 мК. Это уменьшение связано с большим радиусом области в модели с более мощным рентгеновским излучением и, следовательно, соответствующим падением потока Lya-квантов.
Уменьшение поглощения ионизующих квантов в родительской галактике до Nhi = 1019 см-2 ведет к росту радиуса области с максимальной эмиссией и расширению интервала красных смещений. Однако, хотя радиус и остается почти постоянным на z < 13, значение яркостной температуры падает по мере уменьшения красного смещения от примерно 20 мК на z ~ 13 до почти 5 мК на z ~ 11. Таким образом, интервал красных смещений z ~ 11.5—13 оказывается наиболее благоприятным для наблюдений. Отметим, что возможное добавочное влияние от других источников мягкого рентгеновского излучения, например, черных дыр, горячего газа и т.д. [2], будет способствовать росту размера областей и яркостной температуры.
В приведенных моделях характерный размер (диаметр) области со значением яркостной температуры составляет почти 12—30 кпк, что соответствует угловому размеру в ~ 0 '05—0 '14 на z ~ 11—12.5. Пределы чувствительности современных радиотелескопов лежат выше, чем уровень сигнала от подобных объектов. Однако их обнаружение вполне возможно на строящейся интер-ферометрической решетке Square Kilomètre Array (SKA), поскольку ожидаемый предел детектирования [42] для телескопа SKA при наблюдениях с
угловым разрешением порядка 0 1 на частоте около 110 МГц, что соответствует красному смещению z ~ 12, и шириной полосы 30 МГц составит почти 2 мК. Таким образом, области газа в окрестностях карликовых галактик с указанными выше массой и законом звездообразования могут быть наблюдаемы в будущем с помощью SKA.
5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В работе исследовано влияние ионизующего излучения карликовых галактик на тепловое и ионизационное состояние окружающего межгалактического газа до начала эпохи реионизации водорода. Ионизующие кванты с энергиями вплоть до нескольких десятков эВ не могут покинуть галактику благодаря высокой доле нейтрального газа, только фотоны с энергией выше 100 эВ могут выходить наружу и ионизовать окружающий межгалактический газ. В молодых галактиках на красных смещениях z^8—15 источниками фотонов мягкого рентгеновского излучения могут быть горячие звезды промежуточных масс (M^5—8 M© ), перешедшие на асимптотическую ветвь гигантов, и массивные рентгеновские двойные. Для корректного учета влияния первого источника нами была проведена модификация спектрофотометрической части пакета PEGASE, поскольку оригинальные библиотеки спектров, используемые в программе PEGASE, ограничены энергией 136 эВ. В наших расчетах используется библиотека спектров для горячих звезд [25], которая ограничена значительно более высокой энергией. Полная светимость рентгеновских двойных находится нами из эмпирической зависимости от скорости звездообразования в галактике [11]. Поскольку влияние рентгеновских двойных определяется в том числе фактором коррекции fx, который в карликовых галактиках на больших красных смещениях может отличаться от значений в локальной Вселенной (см. дискуссию в тексте), мы рассмотрели зависимость тепловой эволюции газа от значения fx. Нами исследована роль каждого из источников излучения, способного влиять на тепловое состояние межгалактического газа, и рассчитаны возможные наблюдательные проявления изменений этого состояния в линии 21 см атомарного водорода. В результате показано, что:
• мягкое рентгеновское излучение от звезд асимптотической ветви гигантов обеспечивает нагрев межгалактического газа выше 100 К и его ионизацию xe > 0.03 в окрестности г~4—10 кпк вокруг карликовой галактики полной массы 6 х 108 MQ со вспышкой звездообразования при постоянной скорости 0.03—0.1 M© год-1 и длительностью 100 млн лет, образовавшейся
на красном смещении z ~ 15; после окончания вспышки звездообразования область частичной ионизации вокруг таких галактик остается квазистационарной в течение следующих почти 200—300 млн лет, то есть вплоть до z ~ 7.5;
• в случае образования рентгеновских двойных звезд в карликовых галактиках на больших красных смещениях область ионизованного и нагретого газа увеличивается по сравнению с случаем излучения мягких рентгеновских квантов только звездами АВГ, при котором эта область имеет размеры около 10 кпк, в 2—3 раза для fx = 0.1, и 5—6 раз для fx ~ 1; заметим, что для fx < 0.03 влияние рентгеновских двойных оказывается сравнимым и меньшим, чем влияние населения звезд АВГ;
• Ьуа-излучение от звездного населения, нагрев и ионизация межгалактического газа в окрестности карликовых галактик приводят к возбуждению линии 21 см атомарного водорода; яркост-ная температура в окрестностях галактик к концу вспышки ЗО равна примерно 15—25 мКна красных смещениях z ~ 12.5—11.5 и затем, к z < 10, снижается до нескольких мК; размеры области, в пределах которой яркостная температура остается близкой к максимальному значению, составляют почти 12—30 кпк на z ~ 12.5—11.5; это соответствует угловому размеру в ~ 0 .05—0'. 14, для фактора fx ~ 0 — 1 (равенство нулю означает, что рентгеновские кванты производятся исключительно АВГ-звездами). Таким образом, в интервале красных смещений z ~ 12.5—11.5 размер зоны максимальной яркостной температуры оказывается наибольшим в течение эволюции карликовой галактики и, следовательно, этот период является наиболее благоприятным для наблюдений; области газа в окрестностях карликовых галактик с указанными выше массой и законом звездообразования могут быть обнаружены на строящейся интерферометрической решетке Square Kilometre Array (SKA).
Приведенные здесь оценки основаны на ряде предположений об эволюции карликовых галактик, и по необходимости содержат неопределенные параметры, в том числе такие критически важные для основных выводов, как скорость ЗО, параметр fx, характеризующий рентгеновскую эффективность ЗО за счет рентгеновских двойных звезд. Учитывая это обстоятельство, мы варьировали необходимые параметры от предельно консервативных (например, модели с fx = 0) до оптимистичных (таких как модели с fx ~ 1). Соответствующий интервал яркостной температуры в линии 21 см атомарного водорода оказывается в любом случае вполне обнадеживающим с точки зрения возможности детектирования сигнала строящимися инструментами.
БЛАГОДАРНОСТИ
Е.О.В. выражает благодарность Валерию Су-лейманову за ценные обсуждения спектров звезд. Работа выполнена при поддержке совместного российско-индийского проекта РФФИ-ДНТ (проект РФФИ 17-52-45063_ИНД, проект ДНТ P-276). Программный пакет для моделирования тепловой эволюции был разработан при поддержке Российского научного фонда (проект 14-50-00043). Работа М.В.Р. поддержана Министерством образования и науки России (проект 3.858.2017/4.6). Работа Ю.А.Щ. выполнена в рамках программы Президиума РАН (код проекта 28).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. M. Ricotti and J. P Ostriker, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 352, 547, (2004).
2. M. B. Eide, L. Graziani, B. Ciardi, et al., Monthly Notices Royal Astron. Soc. 476, 1174,(2018).
3. B. B. Nath and P. L. Biermann, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 265,241 (1993).
4. E. O. Vasiliev and Yu. A. Shchekinov, Astronomy Reports 50, 778 (2006).
5. J. Jasche, B. Ciardi, and T. A. Ensslin, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 380, 417 (2007).
6. S. Sazonov and R. Sunyaev, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 454,3464(2015).
7. S. Kasuya, M. Kawasaki, and N. Sugiyama, Phys. Rev. D 69b, 3512(2004).
8. X. Chen and M. Kamionkowski, Phys. Rev. D 70d, 3502 (2004).
9. M. Mapelli, A. Ferrara, and E. Pierpaoli, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 369, 1719(2006).
10. A. Loeb and R. Barkana, Annual Rev. Astron. Astrophys. 39, 19(2001).
11. M. Gilfanov, H.-J. Grimm, and R. Sunyaev, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 347, L57 (2004).
12. M. Mori, A. Ferrara, and P. Madau, Astrophys. J. 571,40(2002).
13. T. Kitayama and N. Yoshida, Astrophys. J. 630,675 (2005).
14. E. O. Vasiliev, E. I. Vorobyov, and Yu. A. Shchekinov, Astron. and Astrophys. 489, 505 (2008).
15. Z. Haiman, A. A. Thoul, and A. Loeb, Astrophys. J. 464,523,(1996).
16. M. Tegmark, J. Silk, M. J. Rees, et al., Astrophys. J. 474, 1 (1997).
17. Yu. A. Shchekinov and E. O. Vasiliev, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 368, 454 (2006).
18. E. Ripamonti, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 376, 709 (2007).
19. E. O. Vasiliev, E. I. Vorobyov, E. E. Matvienko, et al., Astronomy Reports 56,895(2012).
20. M. Jeon, A. H. Pawlik, V. Bromm, and M. Milosavljevic, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 444,3288(2014).
21. E. Tolstoy, V. Hill, and M. Tosi, Annual Rev. Astron. Astrophys. 47, 371 (2009).
22. M. Fioc and B. Rocca-Volmerange, Astron. and Astrophys. 326,950(1997).
23. M. Mateo, Annual Rev. Astron. Astrophys. 36, 435 (1998).
24. R. E. S. Clegg and D. Middlemass, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 228, 759 (1987).
25. T. Rauch, Astron. and Astrophys. 403, 709 (2003).
26. S. Mineo, M. Gilfanov, and R. Sunyaev, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 426, 1870(2012).
27. E. Treister, K. Schawinski, M. Volonteri, et al., Nature 474,356(2011).
28. S. Sazonov and I. Khabibullin, Monthly Notices Royal Astron. Soc. 476,2530(2018).
29. D. Whalen, T. Abel, and M. L. Norman, Astrophys. J. 610, 14,(2004).
30. T. Kitayama, N. Yoshida, H. Susa, and M. Umemura, Astrophys. J. 613,631,(2004).
31. E. O. Vasiliev, E. I. Vorobyov, A. O. Razoumov, and Yu. A. Shchekinov, Astronomy Reports 56, 564, (2012).
32. B. Ciardi and A. Ferrara, Space Sci. Rev. 116, 625, (2005).
33. R. Cen, Astrophys. J. Suppl. 78, 341 (1992).
34. S. C. O. Glover and A.-K. Jappsen, Astrophys. J. 666, 1,(2007).
35. M. Ricotti, N. Y. Gnedin, and J. M. Shull, Astrophys. J. 575, 33, (2002).
36. J. M. Shull and M. E. van Steenberg, Astrophys. J. 298,268,(1985).
37. S. Seager, D. Sasselov, and D. Scott, Astrophys. J. Suppl. 128,407,(2000).
38. S. Yu. Sazonov and I. I. Khabibullin, Astronomy Letters 43, 211 (2017).
39. G. B. Field, Proc. IRE 46, 240 (1958).
40. S. Wouthuysen, Astron. J. 57, 31 (1952).
41. X. Chen and J. Miralda-Escude, Astrophys. J. 602,1 (2004).
42. S. R. Furlanetto, S. P. Oh, and F. H. Briggs, Physics Reports 433, 181 (2006).
43. M. Kuhlen, P. Madau, and R. Montgomeri, Astrophys. J. Lett. 637, 1 (2006).
44. H. Liszt, Astron. and Astrophys. 371, 698 (2001).
45. X. Chen and J. Miralda-Escude, Astrophys. J. 684, 18(2008).
46. M. Valdes and A. Ferrara, Monthly Notices Royal Astron. Soc. Lett. 387, 8 (2008).
Evolution of Intergalactic Gas in the Neighborhood of Dwarf Galaxies and Its
Manifestations in the H I 21 cm Line
E. O. Vasiliev, M. V. Ryabova, Yu. A. Shchekinov, and S. K. Sethi
Low-mass galaxies are known to have played the crucial role in the hydrogen reionization in the Universe. In this paper we investigate the contribution of soft x-ray radiation (E ~ 0.1—1 keV) from dwarf galaxies to hydrogen ionization during the initial reionization stages. The only possible sources of this radiation in the process of star formation in dwarf galaxies during the epochs preceding the hydrogen reionization epoch are hot intermediate-mass stars (M ~ 5—8 MQ) that entered the asymptotic giant branch (AGB) stage and massive x-ray binaries. We analyze the evolution of the intergalactic gas in the neighborhood of a dwarf galaxy with a total mass of 6 x 108 Mq formed at the redshift of z ~ 15 and having constant star-formation rate of 0.01—0.1 Mq yr-1 over a starburst with a duration of up to 100 Myr. We show that the radiation from AGB stars heats intergalactic gas to above 100 K and ensures its ionization xe > 0.03 within about 4—10 kpc from the galaxy in the case of a star-formation rate of 0.03—0.1 Mq yr-1, and that after the end of the starburst this region remains quasi-stationary over the following 200—300 Myr, i.e., until z ~ 7.5. Formation of x-ray binaries form in dwarf galaxies at z ~ 15 results in a 2—3 and 5—6 times greater size of the ionized and heated region compared to the case where ionization is produced by AGB stars exclusively, if computed with the ¡¡x-ray luminosity—star-formation rate^^ dependence (Lx ~ fxSFR) factor fX = 0.1 and fx ~ 1, respectively. For fx < 0.03 the effect of x-ray binaries is smaller that that of AGB star population. Lya emission, heating, and ionization of the intergalactic gas in the neighborhood of dwarf galaxies result in the excitation of the 21 cm HI line. We found that during the period of the starburst end at z~11.5—12.5 the brightness temperature in the neighborhood of galaxies is 15—25 mK and the region where the brightness temperature remains close to its maximum has a size of about 12—30 kpc. Hence the epoch of the starburst end is most favorable for 21 cm HI line observations of dwarf galaxies, because at that time the size of the region of maximum brightness temperature is the greatest over the entire evolution of the dwarf galaxy. In the case of the sizes corresponding to almost 0 .'1 for z ~ 12 regions with maximum emission can be detected with the Square Kilometer Array, which is currently under construction.
Keywords: galaxies: dwarf—intergalactic medium
